WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 9 01;02 Многоэлектронные эффекты в атомных процессах © М.Я. Амусья1, Л.В. Чернышева2 1 Институт физики им. Рака, Хибру Университет, Иерусалим, 91904 Израиль 2 Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Поcтупило в Редакцию 14 января 1999 г.) Демонстрируется большая роль коллективизации электронов в атомах и квазиатомных образованиях.

Подробно обсуждается приближение случайных фаз с обменом, позволяющее учитывать эти эффекты.

Отмечается необходимость выхода при рассмотрении ряда процессов за рамки приближения, что достигается его объединением с теорией возмущений. Роль коллективных эффектов иллюстрируется результатами недавно проведенных расчетов сечений фотоионизации атомарного йода и его положительных и отрицательных ионов, одноэлектронной фотоионизации Xe+; резонансно-усиленного испускания фотонов в столкновении электронов с атомами и квазиатомными образованиями, недипольных поправок к угловому распределению фотоэлектронов, вероятностей двухэлектронных переходов, в которых вся энергия выделяется в виде одного фотона.

Введение учете ОВ. Имеются и процессы, существование которых возможно лишь при учете ОВ, к примеру удаление двух Цель настоящей работы — показать существенную, а электронов одним фотоном.

в ряде случаев и определяющую роль так называемого Для выявления роли многоэлектронных эффектов наиостаточного взаимодействия (ОВ) между электронами в более удобно рассматривать атомы, а также положительатоме. ОВ есть та часть обычного кулоновского отталные и отрицательные ионы с полностью заполненными кивания, которая не может быть учтена любым выбором или полузаполненными электронными оболочками. Ососреднего атомного поля, в котором находятся его элекбо важны эти эффекты в квазиатомных образованиях.

троны.

Для исследований, описанных в настоящей работе, Хорошо известно, что среднее поле в атоме вполне используются аппарат теории многих тел и техника сопоставимо по своей величине с ядерным. Поэтому диаграмм Фейнмана.

естественно, что оно должно быть учтено точно. Покажем, что ОВ также приводит к большим многоэлектронным (коллективным) эффектам, требующим учета не по Приближение Хартри–Фока теории возмущений, а точно. Параметром, оцениваи случайных фаз с обменом ющим роль коллективизации, служит отношение потенциальной энергии W взаимодействия данного электрона Для выявления роли многоэлектронных эффектов насо всеми одновременно возбуждаемыми к кинетической до сначала четко определить, что выбирается в качеэнергии возбуждения E стве одноэлектронного приближения. Знание того, что учитывается последним, необходимо и для того, чтобы 1 R3 избежать двукратного учета одних и тех же поправок.

= W/E · P0 · P0 R21/3, (1) R R R Одноэлектронным в настоящей работе принимается приближение Хартри–Фока (ХФ). Оно может считаться где P0 — импульс Ферми, связанный с электронной плотнаиболее точным из последовательно одноэлектронных.

ностью соотношением = P0 /32; R — характерный В нем электроны рассматриваются движущимися в едиразмер системы.

ном самосогласованном (т. е. определяемом состояниями Для тяжелых атомов 1, а для квазиатомных обрасамих электронов) потенциальном нелокальном поле.

зований, таких как металлические кластеры и фуллереУравнения ХФ решаются численно [1]. Имея их решены, 1, что говорит о значительной или даже очень ние — волновые функции и энергии электронов, можно большой степени коллективизации электронов в этих вычислять сечение поглощения и рассеяния фотонов объектах.

атомами и сечениям рассеяния (упругого и неупругого) Коллективизация ярче всего проявляется в процессах электронов на атомах. Результаты подобных расчетов фотопоглощения, неупругого рассеяния быстрых элексущественно, иногда даже качественно, отличаются от тронов и распада вакансий. Эти процессы идут и в одноданных эксперимента. Это говорит о роли коллективизаэлектронном приближении, однако характер их протекации атомных электронов.

ния, как будет показано далее, кардинально меняется при Наиболее простым и теоретически последовательным Нами использовалась атомная система единиц e = = me = 1. методом ее учета является приближение случайных фаз 32 М.Я. Амусья, Л.В. Чернышева с обменом (ПСФО) [2]. В его рамках, к примеру, предсказание ”автоионизации”, возникающей при взаамплитуда D() поглощения фотона энергии предста- имодействии двух сплошных спектров (в отличие от вляется в виде суммы ее ХФ значения d и дополнитель- обычной автоионизации, где один из них представляется ного члена D(), который определяется выражением дискретным уровнем возбуждения), что характерно для D() = D()(). В результате все уравнение отрицательных ионов с полузаполненными оболочками ПСФО в операторной форме приобретает вид (к примеру, Si-); предсказание подавления радиационного распада вакансий за счет деструктивной интерфе D() = d + D()(). (2) ренции различных каналов этого процесса [3].

Здесь второй член описывает возбуждение (удаление) рассматриваемого электрона по следующему механизму:

За рамками ПСФО сначала любой атомный электрон переходит вследствие поглощения фотона в виртуальное возбужденное соПСФО имеет принципиальные теоретические огранистояние, где он просуществует время (), отдав затем чения, что делает в ряде случаев необходимым выход за благодаря наличию межэлектронного ОВ энергию его рамки. Так, в ПСФО потенциал ионизации равен ХФ рассматриваемому электрону, который возбуждается энергии удаляемого электрона с обратным знаком. Факили удаляется из атома. Хотя (2) есть операторное уравтически же между этими величинами имеется различие, нение, которое решается численно на компьютере [1], причем для наружных и субвалентных подоболочек оно его символическое решение в виде весьма значительное. Оно определяется перестройкой электронных подоболочек атома в процессе его иониза D() = d/ 1 - () (3) ции.

Вне рамок ПСФО находится и тот факт, что на каждый удобно для качественного анализа ПСФО.

атомный электрон помимо ХФ действует и поляризациВ рамках ПСФО получены следующие основные реонный потенциал (нелокальный и зависящий от энерзультаты.

гии электрона), определяемый виртуальными возбуждеа) Показано, что мощные максимумы в сечениях ниями атома. К примеру, поляризационный потенциал поглощения фотонов атомами и квазиатомными обращелочно-земельных атомов так велик, что приводит к зованиями — гигантские резонансы (ГР) есть нули связанному состоянию — образованию отрицательного знаменателя в (3) иона [4]. Вне ПСФО лежат и процессы, в которых 1 - () = 0. (4) внешнее поле или налетающий электрон удаляют атомный из промежуточной или внутренней оболочки вблизи Отметим, что =0 + i, где — обратное время ее порога: Оже-распад образующейся вакансии резко жизни резонанса. Для обсуждаемых в данной работе усиливает поле притяжения, действующее на медленный, объектов всего в несколько раз меньше 0, так что ГР удаляемый из атома электрон. Это приводит к значиявляется сравнительно короткоживущим возбуждением тельным качественным изменениям в форме как Ожеатома. Наличие решения уравнения (4) есть следствие спектра, так и энергетического распределения медленколлективизации электронов, принадлежащих по меньного электрона, в целом именуемым взаимодействием шей мере одной подоболочке. Наиболее явно ГР пропосле столкновения (ВПС) [5].

является за порогом 4d10-подоболочки Xe и его соседей, Если удаляемый из атома электрон обладает достаточа также в металлических кластерах и фуллеренах.

ной энергией, он, как выяснилось, с высокой вероятноб) Открыты интерференционные резонансы (ИР) и стью возбуждает или удаляет другой атомный электрон.

корреляционные минимумы (КМ). В ИР амплитуда Подобный ”выбив сходу” существенно сказывается на ионизации, к примеру, наружной подоболочки D0(IR) энергетическом, угловом и спиновом распределениях гораздо больше d0, что достигается благодаря большой электронов. Этот процесс тоже лежит вне рамок ПСФО.

величине амплитуды взаимодействия фотона с внутренВыход за рамки ПСФО осуществляется обычно до ней оболочкой Di(IR), сильно связанной с наружной с полнением его поправками, учитываемыми с помощью помощью ОВ io, многочастичной теории возмущений (МТВ). Так, сам поляризационный потенциал с удовлетворительной точ D0(IR) = d0 + Di(IR)i(IR)i0, D0(IR) d0. (5) ностью можно рассчитать во втором порядке МТВ.

Однако действие поляризационного потенциала на элекВ КМ имеет место деструктивная интерференция, трон следует учесть точно.

так что D0(CM) = 0, тогда как d0 = 0. Наиболее хорошо исследованы ИР в Xe и его соседях, а КМ — Теоретически строгий выход за рамки ПСФО крайне в субвалентных оболочках атомов благородных газов, сложен, поскольку даже простейшее промежуточное соначиная с Ar. стояние вне ПСФО включает два взаимодействующих Имеется еще и ряд других важных результатов в между собой электрона, которые находятся в атомном ПСФО, таких как открытие гигантских автоионизаци- поле. Описание подобного состояния требует, таким онных резонансов (к примеру, в атомах Mn и Eu); образом, решения квантовой задачи трех тел.

Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. Многоэлектронные эффекты в атомных процессах Примеры сильных многоэлектронных переходу 4d- > 4 f, правда, сдвинутый по сравнению с расчетным в сторону более низких энергий на 0.66 Ry.

эффектов 3. Ис пус ка ние фот онов при ра с с еянии э л е к т р о н о в. При рассеянии электронов на атомах 1. Се че ние фот оиониз а ции йода и е г о и квазиатомных образованиях испускаются фотоны. Их и о н о в. Сечение фотоионизации Xe и Cs за порогом источником может быть либо налетающий электрон, ли4d10-подоболочки характеризуется мощным максимумом бо виртуально возбуждаемая (поляризуемая) в процессе и гигантским резонансом. Естественно ожидать, что анастолкновения мишень. Полная амплитуда испускания логичной будет ситуация в йоде I. Эксперимент, хотя и фотона A() аналогично амплитуде поглощения фотона показал наличие максимума [6,7], но величиной примерможет быть представлена в виде (2). Для быстрых но в три раза меньше, чем в Xe. С тем чтобы прояснить электронов уравнение, определяющее A(), упрощается ситуацию, мы провели расчеты, для I и I++ впервые, а и его решение может быть записано в виде [11] для I- повторили проведенные ранее [8], но в рамках новых вычислительных возможностей, включая не два W(q) A(, q) + (). (6) взаимодействующих перехода, а до десяти.2 В результате qрасчета оказалось, что сечения фотоионизации I и I-, Здесь () есть дипольная динамическая поляризуеначиная с 5 Ry, отличаются мало и растут, достигая мость любой мишени — атома или атомоподобного обраодинакового максимума в 29 Mb при 6.7 и 7.3 Ry соотзования; q — импульс, переданный от электрона мишени;

ветственно. Для I++ область дискретных возбуждений W(q) — фурье-компонента статического потенциала, гораздо шире — от 4 до 6.1 Ry. Оттуда и начинается действующего на налетающий электрон. Первый член сечение фотоионизации, растущее до 26 Mb при 7 Ry.

в (6) описывает обычное, а второй — так называемое При = 10 Ry сечения I, I-, I++ практически сливают”атомное” тормозное излучение (ОТИ и АТИ соответся. Высокая надежность проведенных расчетов позволяет ственно). При малых q, т. е. малых углах рассеяния, утверждать, что ошибочны данные эксперимента. Во второй член в (6) становится значительно больше первовсяком случае их абсолютная величина требует измего. Сильная степень коллективизации атомных электронения нормировки примерно в три раза, что увеличит нов обусловливает большую величину () в широком размер гигантского резонанса. Последний сказывается и диапазоне частот. Наличие гигантского резонанса в на парциальных сечениях ионизации 5p- и5s-электронов.

спектре усиливает (). Поэтому АТИ особенно велико Так, пользуясь (5), было показано, что D5p в максимуме в многоатомных металлических кластерах, фуллеренах, увеличивается под влиянием 4d10-электронов в 2.5 раа также в атомах с 4d10- и 4 f -заполненными элекза по сравнению с d5p, что соответствует более чем тронными оболочками. АТИ может усиливать и полный шестикратному увеличению сечения в I, достигающего поток излучения с частотами (см. (4)) в десятки наибольшей величины при 6.5 Ry.

раз для атомов и на многие порядки для металлических 2. Од н о э л е к т р о н н а я и о н и з а ц и я Xe+.

кластеров и фуллеренов. В последних роль ОТИ особо Сравнительно недавно было показано [3], чтосечение одмала.

нократной фотоионизации Xe под влиянием гигантского 4. Не д иполь ные попра в к и к у г лов ому резонанса приобретает за порогом 4d10-подоболочки отра с пре де ле нию фот оэ ле к т ронов. Обычно четливый максимум. Значительный интерес представляет ионизация атомов и квазиатомных образований фотонавопрос о том, существует ли аналогичный максимум ми с энергиями в десятки, сотни и даже тысячи электронпри однократной ионизации иона Xe+, т. е. в сечении вольт описывается в дипольном приближении, в котором образования Xe++. Нами3 были проведены расчеты импульсом фотона пренебрегается. При этом угловое соответствующего сечения в рамках ПСФО. Обнаружираспределение фотоэлектронов симметрично плоскости, лось весьма значительное, более чем на порядок, увелиперпендикулярной направлению потока фотонов. Учет чение сечения выхода Xe++ под влиянием воздействия квадрупольных поправок нарушает эту симметрию и 4d10-электронов. Расчеты проводились путем решения выход фотоэлектронов I(, ) под углом к направуравнения (5). Роль второго члена в Xe+ оказалась лению фотонов оказывается пропорциональным выражезначительно большей, чем в Xe. Экспериментальные нию [12] данные пока обладают значительным разбросом, притом абсолютные измерения отсутствуют [10]. Однако налиI(, ) 1 + ()P2(cos ) чие широкого максимума при 6.6 Ry очевидно. После нормировки данных эксперимента на результаты расчета + ()P1(cos ) + ()P3(cos ). (7) возникает удовлетворительное согласие в очень широком диапазоне энергий — от 3 до 11 Ry. ВоспроизводитЗдесь Pi(cos ), i = 1, 2, 3 — полиномы Лежандра;

ся и мощный максимум, соответствующий дискретному (), () и () — довольно сложные выражения, составленные из дипольных и квадрупольных матричных Расчеты проводились совместно с С.Т. Мэнсоном и Н.А. Черепкоэлементов взаимодействия фотона с атомным электровым [9].

Вместе с С.Т. Мэнсоном и Н.А. Черепковым [9]. ном, а также фаз рассеяния фотоэлектронной волны 3 Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 34 М.Я. Амусья, Л.В. Чернышева в поле иона-остатка. Коэффициенты () и () про- только от плотности электронов, но и от структуры элекпорциональны (в отличие от ()) импульсу фотона тронного пучка, т. е. наличия или отсутствия корреляций = /c, где c — скорость света. в положении электронов.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.